Гиперзвуковое приближение

Однако в гиперзвуковом приближении эти зависимости, как было показано в 3, удается получить в явной аналитической форме. [c.120]

Гиперзвуковое приближение. Рассматриваются сверхзвуковые, равномерные в бесконечности вверх по потоку плоскопараллельные установившиеся течения газа. Пусть есть значение скорости в бесконечности ису — [c.126]

З ОООО M Rem iO.Ol (если принять 0 а(1ОО мо/м). Таким образом, вполне допустимо исследовать гиперзвуковое течение в приближении малых магнитных чисел Рейнольдса. [c.57]

Подсчитаем в первом приближении количество тепла, которое получает тело, движущееся с гиперзвуковой скоростью за счет вязкого нагрева пограничного слоя воздуха около него. [c.13]

Рассмотрим рис. 6.1, где схематически изображено гиперзвуковое течение около плоской заостренной пластины и приведена система координат, которой мы будем пользоваться в дальнейшем. Благодаря повороту потока газа в области между границей пограничного слоя и ударной волной давление и число Маха на границе пограничного слоя будут зависеть от 5 так, как если бы мы в невязкий гиперзвуковой поток газа поместили вместо плоской пластины тело, форма которого определена границей пограничного слоя (более точно, форма этого тела должна определяться толщиной вытеснения). Познакомимся теперь с задачей приближенного определения давления на внешней границе пограничного слоя. [c.198]

Расчеты для затупленного цилиндра, подобные в существенных чертах расчетам Бертрама и Гендерсона, опубликованы Фельдманом ). Результаты Фельдмана, касающиеся распределения поверхностного давления на затупленном цилиндре, сделанные методом характеристик, сравнивались с результатами для поверхностного давления, полученными из второго приближения в методе взрывной волны. Было показано, что совпадение результатов вполне удовлетворительное. Это позволяет сделать вывод, что для плоских и трехмерных тел имеется область, где влияние затупления на распределение давления сравнимо и даже превосходит изменение давления вследствие взаимодействия между пограничным слоем и ударной волной. Эти эффекты возникают в области, близкой к передней кромке, длина которой пропорциональна толщине или радиусу носика. Границы этой области, оставаясь в рамках гиперзвуковых тече--ний (Moo l), можно определить следующим образом. Из результатов п. 6.2 следует, что влияние взаимодействия для плоских тел существенно в области, где [c.220]

Формулы скачка в политропном газе. Для теории гиперзвуковых течений характерно использование различных приближенных моделей, одна из которых, на формальном уровне, изложена в 14. Ее обоснование и другие важные особенности гиперзвуковых течений связаны с детальным рассмотрением соотношений в косом скачке уплотнения. [c.307]

Обтекание заостренного тела. Рассматривается задача обтекания тела сверхзвуковым потоком в предположении, что углы наююна поверхности тела к направлению невозмущенного течения всюду малы, а число Маха М1 велико, причем пара. гетр подобия К имеет величину порядка единицы. В этом случае головной скачок уплотнения присоединен к переднему острию (рис. 1) и течение между скачком и телом описывается уравнениями гиперзвукового приближения. Для получения этих уравнений вводится малый параметр (5 = 1/М1 и представление основных величин формируется с учетом предельных формул (5). При это.м надо еще учесть, что вдоль линий тока йу tgвdx или, в рассматриваемом приближении, у = 5К йх. Поэтому для правильного представления наклонов линий тока необходимо увеличить ординаты у в 1/5 раз. Эти соображения приводят к следующим форму- [c.309]

Итак, задача обтекания заостренного тела в гиперзвуковом приближении оказывается равносильной задаче о неустановившемся движении газа, возникаюшем под действием поршня, вдвигающегося в покоящийся газ по заданному закону (И) и порождающего впереди себя ударную волну. В этом смысле говорят о поршневой аналогш1 (или поршневом приближении) при гиперзвуковом обтекании тонких тел. Эта аналогия поясняется на рис. 1, где выделена полоса, играющая роль трубы, в которой по состоянию 1 распространяется ударная волна (элемент головного скачка), когда поршень (элемент поверхности тела) вдвигается в газ 1. При этом полоса считается неподвижной, а тело — движущи.мся в отрицательном направлении оси х со скоростью ( . Можно показать (см. [11]), что поршневая аналогия справедлива не только для плоскопараллельного обтекания, но также и в общем случае пространственного обтекания с большим числом Маха тонкого тела сложной конфигурации. При этом требуется выполнение только одного условия всюду в потоке параметр К конечен и имеет порядок единицы. [c.312]

С точки зрения краевой задачи для дифференциальных уравнений упрощение, достигаемое при использовании поршневой аналогии, не очень значительно. Оно сводится к тому, что уравнения (9) содержат на одну искомую функцию меньше, а из граничных условий на ударной волне исключена касательная составляющая векгора скорости. Вообше говоря, решить задачу о поршне не легче, чем исходную задачу обтекания. Поэтому основной выигрыш от перехода к гиперзвуковому приближению заключается в возможности использования накопленного более богатого опыта и многочисленных примеров решения нестационарных задач. [c.312]

Решить задачу обтекания политропным газом выпуююго угла в гиперзвуковом приближении. [c.316]

Рен1ить задачу симметричного обтекания тонкого ромба равномерным сверхзвуковым потоком политропного газа, направленным вдоль большой диагонали. В гиперзвуковом приближении найти силу сопротивления ромба. [c.316]

Угол Маха (между линией тока и характеристикой) в случае гиперзвуковой скоростп (М>1) определяется следующей приближенной зависимостью [c.108]

У,А,2. Гиперзвуковое течение Куэтта. Точный учет магнитогидродинамических эффектов в сжимаемом пограничном слое чрезвычайно затруднителен. Поэтому Блевис исследовал эту задачу в приближении течения Куэтта, считая газ сжимаемым и ионизированным. Но и в этом случае необходимо учитывать переменность свойств газа, чтобы приблизить рассматриваемую задачу к действительности. Число Прандтля принималось постоянным, вязкость рассчитывалась по формуле Сатерленда, а число Льюиса предполагалось равным единице. Газ считался рав-новесьым. Электрическая проводимость газа рассчитывалась по формулам, приведенным в работе [Л. 1 8]. [c.46]

На рис. 19 приведены результаты анализа в ньютоновском приближении при В = onst, сделанного Ликоудисом. При Re < 1 безразмерный градиент скорости слабо зависит от отношения плотностей, если в качестве аргумента взять комплекс 5 у р /р. Кривые на рис. 19 построены для двух отношений р /р, ограничивающих область гиперзвуковых режимов. Эти кривые нам понадобятся ниже, в разделе о теплообмене. [c.55]

Приближение замороженного пограничного слоя. Предыдущий пункт содержал анализ влияния диссоциации на теплопередачу в пограничном слое плоской пластины. Последующие пункты этой главы будут посвящены более точному изучению диссоциирующего ламинарного пограничного слоя у затупленных осесимметричных тел. Применимость этих решений к случаю плоской пластины будет обсуждаться в п. 5.11. Мы уделяем больше внимания проблеме обтекания затупленного тела, потому что эта модель точнее аппроксимирует задачу о теплопередаче при гиперзвуковой скорости полета. [c.110]

Мы начнем наше исследование с решения задачи о теплопередаче в ламинарном пограничном слое у тела вращения в предположении, что Ье=1, а нагретый слой находится в термодинамическом равновесии и, наконец, что температура поверхности много ниже, чем температура внешнего потока. Для большинства нагретых газовых смесей, представляющих интерес для специалиста в области гиперзвуковой газовой динамики, Ье —1,0, и приближенный подход, основанный на допущении, что Ье = 1, является вполне оправданным. В случае Ье=1 и /е=соп51 уравнения (4.52) и (4.53) имеют вид [c.131]

Они называются параметрами гиперзвукового подобия. Геометрическое истолкование этих параметров вытекает из того, что 1/Mi = sinn при больших Ml приближенно равно углу Маха а. Поэтому К w в/а характеризует относительную величину угла наклона вектора скорости по отношению к углу Маха а, а параметр Кс х/( относительную величину угла наклона скачка. [c.308]

Известно, что приближение Ньютона может рассматриваться как предельное также и при газокинетическом подходе к обтеканию тел разреженным газом. Оно справедливо, если течение является свободно-молекулярным (т. с. молекулы между собой не взаимодействуют), а граничное условие взаимодействия молекул с поверхностью тела сводится к неупругому удару. Тем самым изложенная в настоящих лекциях феноменологическая модель газовой динамики в вопросах теории гиперзвуковых течений смыкается с газокинетическон моделью. [c.314]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология